Последние достижения в увеличении энергии, мощности и яркости лазеров, пучков заряженных частиц, Z-пинч генераторов, открывают возможность создавать материю с экстремальной плотностью энергии в лабораторных исследованиях. Коллективные взаимодействия, взаимодействие с пучками частиц и радиационными полями являются активно развивающейся областью физики плазмы высокой плотности энергии в веществе (в дальнейшем ФВПЭ). Эта область экстремальных параметров вещества ранее была недоступна для лабораторных экспериментов.
В физике высокой плотности энергии в веществе, по определению, плотность энергии превосходит 1011 Дж/м3 или эквивалентна давлению 1 Мбар (к примеру, эта плотность соответствует плотности энергии в молекуле водорода или величине модуля сжимаемости для твердого материала). ФВПЭ охватывает большую область физики, включая физику плазмы, материаловедение и физику конденсированного состояния, атомную и молекулярную физику, магнитогидродинамику и астрофизику. Многие методы исследования выросли из продолжающихся экспериментов по физике плазмы, физике пучков, физике ускорителей, магнитного и инерциалыюго термоядерного синтеза, ядерно-оружейных исследований.
Научные исследования в области ФВПЭ в США признаны как имеющие огромное положительное значение для таких национальных программ как Инерциальный Термоядерный Синтез и Поддержание боеспособности ядерного арсенала (Stockpile Stewardship (SSt)) благодаря развитию новых идей, технологий и воспитанию нового поколения ученых и инженеров. Более того, передовые технологии в быстродействующей измерительной аппаратуре: в оптике (включая рентгеновскую оптику), в мощных лазерах, в мощных импульсных разрядных системах, в микро и нанотехнологиях, имеют большой потенциал для различных приложений. Следует подчеркнуть, что ФВПЭ является бурно развивающейся областью знаний не только в США, но и в Европе и Японии.
Для проведения исследований в области ФВПЭ имеются лабораторные установки, обеспечивающие необходимые параметры. Типичным для современных лазеров и электронных пучков, генерируемых на Стен-фордском линейном ускорителе, является уровень плотности фокусированного потока Ю20 Вт/см2 на мишени. Современные поколения лазеров, используемых в ИТС (NIKE-лазер в Военно-морской лаборатории, TRIDENT в Лос-Аламосе, OMEGA в лазерной лаборатории Университета Рочестера) обеспечивают энерговыделение 1—40 кДж в нескольких кубических миллиметрах вещества за несколько наносекунд. В экспериментах на Z-пинчах, на установке «Z» b Национальной лаборатории Сан-дия 1.8 МДж мягкого рентгеновского излучения выделяются в объеме ~ 1 см³ за время 5 — 15 нсек и используются для имплозии капсул, содержащих дейтерий. Первоначальная цель перечисленных установок в США, финансируемых Национальной Администрацией по Ядерной Безопасности (НАЯБ) DOE состояла в изучении научно-технических аспектов связанных с SSt и ИТС. Однако теперь установки позволяют исследовать фундаментальные аспекты ФВПЭ, используя синергетический эффект от применения эксперимента, теории и компьютерного моделирования.
С планируемой модернизацией существующих установок и завершением создания первой демонстрационной установки по инерциальному термоядерному синтезу NIF (National Ignition Facility, USA) [11] в первое десятилетие 21 века, диапазон достигаемых параметров по плотности энергии в веществе и диапазон физических явлений, которые могут исследоваться, будет существенно расширен в дополнение таких технологий как газовые ударные трубы, эксперименты с взрывчатыми веществами (ВВ), либо с помощью алмазных наковален.
Новое поколение экспериментальных установок дает возможность в лаборатории, в макроскопических количествах создавать вещество с экстремальными параметрами, обеспечивая получение критических данных: по гидродинамическому перемешиванию вещества, по ударным волнам, по радиационной физике, по коэффициентам непрозрачности (пробегам рентгеновских квантов), по формированию плазменных струй с большим числом Маха, по уравнениям состояния, по релятивистской плазме и, возможно, по кварк-глюонной плазме. Революция в возможностях вычислительных средств сделала возможным компьютерное моделирование сложных процессов нелинейной динамики и коллективных процессов, характерных для лабораторной плазмы, в экстремальных условиях включая гидродинамическое движение, которое может существовать в гигантских масштабах астрофизических объектов.
Все перечисленные явления имеют прямое отношение к таким астрофизическим явлениям как взрывы сверхновых и распространение их продуктов, потоки и струи межзвездного вещества, молекулярные облака и др.
Кроме того, с каждым годом растут возможности эксперимента и численного моделирования, которые делают реальным напрямую связывать параметры, получаемые в лабораторных условиях с параметрами астрофизических объектов.
На рис. 1 показана диаграмма состояния вещества в координатах температуры и плотности, иллюстрирующая области параметров которые соответствуют различным физическим процессам и условиям. Отмечены области, которые могут быть достигнуты с помощью различных лабораторных методов и установок, а также обширная область параметров вещества, реализуемая в физических явлениях, сопровождающих взрыв ядерного боеприпаса (условно обведена красным кругом). Различаются две большие области, отмеченные как высокотемпературная плазма (Т более ~ 100 эВ), и область сравнительно малых температур 1 эВ) при высоких значениях плотности (отмечена, синим кругом). Существенно, что эта область параметров вещества труднодостижима с помощью иных методов, кроме экспериментов с химическими ВВ и ядерных взрывов. Однако именно эти параметры реализуются в экспериментах с интенсивными пучками тяжелых ионов на современных мощных ускорителях.
Интенсивные пучки тяжелых ионов высокой энергии являются уникальным инструментом для создания материи с ВПЭ и исследования экстремального состояния вещества в воспроизводимых экспериментальных условиях. В отличие от мощных лазеров, при взаимодействии ионных пучков с веществом отсутствует понятие критической плотности. Пучки тяжелых ионов (ТИ) выделяют всю свою энергию в объеме вещества вдоль пробега, в процессе его торможения. Поэтому эффективность поглощения энергии близка к 100%.
При использовании пучков тяжелых ионов, возможно, генерировать однородное распределение термодинамических параметров нагреваемого вещества вдоль большей части физического пробега. Типичные объемы нагреваемого вещества составляют несколько мм'5 при энергиях ионов ~ ЮОМэВ/а.е.м. и при довольно больших длительностях (10 -100 не), обеспечивая весьма удобные условия для проведения надежных экспериментов. С другой стороны поглощение энергии ионного пучка характеризуется возрастанием удельных потерь энергии ионами в самом конце их торможения (эффект Брэгга), что можно использовать для повышения концентрации поглощенной энергии на глубине, примерно равной пробегу иона в веществе мишени рис. 2.
ОепзКуСд/ ет3).
Диаграмма состояния вещества.
Рис. 1: Диаграмма состояния вещества в координатах температуры и плотности.
Рис. 2: Свечение замороженного газа Кг при облучении пучком ионов N6 с энергией 300 МэВ/а.е.м.
Способность ТИ нагревать вещество характеризуется параметром удельной вложенной энергии Е3 [Дж/г]: в, = 1,6. ю’Ч^р (1) где р — плотность вещества, Щ — число частиц в пучке, Но — радиус пятна фокусировки пучка на мишени, йЕ/рйх ~ удельные тормозные потери ионов в веществе мишени. Таким образом, для получения больших значений ЕЛ необходимо увеличивать интенсивность пучка /Vи стремиться к уменьшению площади пятна фокусировки. Что касается удельных потерь энергии иона, то они определяют физический пробег иона в веществе Ь ~ Еа (а = 1,5) и, как будет показано в дальнейшем, существенно зависят от заряда иона. На рис. 3, приведена зависимость пробега ионов различной массы от энергии частиц в холодном веществе. Видно, что наибольшее значение Ея [Дж/г] можно получить, используя наиболее тяжелые ионы. Так ионы, имеющие одинаковые пробеги, можно считать эквивалентными с точки зрения нагрева вещества мишени, однако более энергичные тяжелые ионы обеспечивают заданный уровень удельного энерговклада пучка при меньшем значении тока.
Изучение фундаментальных процессов возникающих при прохождении заряженных частиц через вещество начатые Бете и Бором в ранних работах [1−3] до сих пор актуальны и находятся в фокусе исследований многих экспериментальных и теоретических групп. В настоящее время, особенно вырос интерес к исследованиям процессов при взаимодействии интенсивных пучков тяжелых ионов с веществом в диапазоне энергий от десятка до сотен МэВ/а.е.м. [4−8]. Это обусловлено необходимостью определения точных значений параметров взаимодействия таких как, полный пробег ионов, тормозные потери ионов, фрагментация ядер, зарядовое и энергетическое распределение ионов в процессе взаимодействия с веществом, для широкой области применения пучков тяжелых ионов.
С развитием ускорительной техники направленной на создание мощных сильноточных установок, позволяющих получать мощные пучки тяжелых ионов ГэВ — ных энергий с полной энергией в пучке до 100 кДж, появляются новые направления их использования — пучковая терапия [9,10], ФВПЭ создаваемая интенсивными пучками тяжелых ионов, физика плазмы, тяжелоионный инерциальный термоядерный синтез (ИТС) [11,12]. Такие установки, в настоящее время, создаются, как за рубежом в Обществе Тяжелоионных Иследований (GSI), г. Дармштадт, Германия, проект «FAIR» SIS — 100/300 [13,14], так и в России в Институте Теоретической и Экспериментальной Физики (ГНЦ ИТЭФ), г. Москва,.
Рис. 3: Зависимость пробега ионов различной массы от энергии частиц в холодном веществе. эк-юо/гоо ТВН-ИТЭФ.
Ускоряемые ионы Р-и рСо.
Энергия ионов Е, МэВ/а.е.м. 1000 700.
Энергия пучка, кДж 40 50−100.
Длительность пучка, не 50 20−200.
Диаметр пучка Б, мм 1 1.
Таблица 1: Параметры пучков ускорителей ТВН-ИТЭФ и ЭК-ЮО/гОО.
Тераваттный накопитель тяжелых ионов (ТВН — ИТЭФ) [15−17]. В таблице 1 приведены ожидаемые параметры ионных пучков на создаваемых ускорительных комплексах ТВН-ИТЭФ и 318−100/300.
Одно из приоритетных направлений исследований на создаваемых ускорительно накопительных установках являются исследования в области ФВПЭ в веществе, включающие исследования по изучению уравнения состояния вещества при давлении в сотни мегабар и температуре 10 эВ, физики плотной высокотемпературной плазмы и атомной физики. Кроме того, ускорители тяжелых ионов с энергией ионов около 5 — 10 ГэВ рассматриваются как перспективные ускорительные комплексы для драйвера инерциального термоядерного синтеза (ИТС) на пучках тяжелых ионов.
В настоящее время экспериментальные исследования по управляемому термоядерному синтезу (УТС), опирающиеся как на принцип магнитного удержания в установках типа «ТОКАМАК», так и на принцип инерциального удержания с использованием в качестве драйвера мощных лазеров, вплотную подошли к осуществлению демонстрационного эксперимента по зажиганию управляемой термоядерной реакции в лабораторных условиях. В конце 70-х годов было выдвинуто новое предложение использовать в инерциальном термоядерном синтезе (ИТС) в качестве драйвера ускоритель интенсивных пучков тяжелых ионов [12,18,19]. Эти идеи основаны не только на том, что такие пучки тяжелых частиц чрезвычайно эффективно взаимодействуют с веществом термоядерных мишеней, но также на том, что мощные токовые импульсы можно получать на основе известных технологий, разработанных для исследований в области физики высоких энергий.
Несмотря на то, что для создания первой демонстрационной установки по инерциальному термоядерному синтезу NIF [11] в качестве драйвера был выбран мощный лазер, интерес к ИТС на пучках тяжелых ионов не ослабевает как в самих Соединенных Штатах, так и в Европе, России и Японии. Это связано с тем, что по своей потенциальной эффективности, долговечности и частотным характеристикам тяжелоионный ускоритель имеет наилучшие перспективы для использования в качестве драйвера будущих термоядерных энергетических установок [20]:
Высокий кпд преобразования подводимой к ускорителю энергии в энергию потока ионов 25 -f- 35%;
Возможность получения высокой повторяемости импульсов ионного пучка, 10 -г 100 импульсов в сек;
Пространственное разделение ускорительного комплекса и реакторной камеры, что повышает безопасность работ;
Высокая надежность и стабильность работы основных компонентов ускорительного драйвера, важные для его долговременной эксплуатации.
На сегодняшний день в мире проводится большое количество теоретических и экспериментальных работ по изучению фундаментальных физических процессов, определяющих конструкцию термоядерной мишени и необходимые параметры будущего драйвера [21,22]. Проблема зажигания термоядерного топлива в системах инерциального термоядерного синтеза является одной из ключевых в разработке термоядерного реактора. Необходимым условием создания такого рода систем является ограничение полной энергии драйвера разумным пределом, позволяющим создать неразрушаемую установку при достаточно высоком КПД. Для систем на основе тяжелоионного драйвера при однопиковом режиме облучения необходимая энергия ионного пучка по представлениям на сегодняшний день составляет 5 — 10 МДж (в зависимости от степени оптимизма исследователей). Энергия эта является достаточно высокой и при коэффициенте усиления (отношение получаемой за счет термоядерного горения энергии к энергии драйвера) порядка 50, энерговыделение при взрыве мишени составит 250—500 МДж, что эквивалентно «100 кг тротила. Очевидно, что создание камеры для удержания продуктов взрыва такой мощности при 10 импульсах в секунду в течение десятков лет.
Shr* shield to Pressure balance Radiation Sin control Legendre holds postion of to oortib earty mode Pj radiators time P.
Рис. 4: а) рентгеновская мишень с распределенным радиатором, б) гибридная мишень с радиационными экранами и «шимами» на поверхности капсулы. Разработки Ливерморской национальной Лаборатории. является чрезвычайно сложной технической задачей. Поэтому ищутся возможности снижения энергии драйвера и, следовательно, мощности термоядерного импульса.
В общем случае для ИТС рассматриваются два класса мишеней: мишени прямого действия («direct drive») и мишени непрямого действия (рентгеновские мишени) («indirect drive») рис. 4. В мишенях прямого действия энергия драйвера непосредственно выделяется во внешнем слое ускоряемой сферической оболочки (термоядерной капсулы), окружающей термоядерное топливо.
В мишенях непрямого действия энергия ионных или лазерных пучков трансформируется в рентгеновское излучение, заполняющее радиационную полость, в центре которой находится сферическая термоядерная капсула. Переход к мишеням непрямого действия связан с дополнительными энергетическими потерями, но зато позволяет упростить решение проблемы симметричного облучения мишени. Мишени непрямого действия представляются, в настоящее время, наиболее реалистичными для достижения термоядерного зажигания в лабораторных установках.
ИТС. Конверторы в подобных мишенях выполнены из легких материалов (например, Ве или пластик), поглощают энергию ионов и переводят ее в мягкое рентгеновское излучение в диапазоне длин волн 300 эВ), которое через процесс испарения (абляции) оболочки капсулы и осуществляет ее сжатие (имплозию). При оптимальной конструкции мишени, примерно ~ 70 —80% энергии драйвера конвертируется в рентгеновское излучение. На рис. 5 представлена мишень, т.н. «Русская» мишень. с цилиндрической камерой и сферической ДТ-капсулой для схемы непрямого сжатия.
Наиболее часто встречающаяся модель термоядерной капсулы представляет собой полость, стенки которой выполнены из материала с высоким атомным номером. Внутри полости располагается капсула, состоящая из внешней области, из которой формируется аблятор, и внутренней области из замороженной или жидкой смеси дейтерий-трития (ОТ).
Аблятор, поглощающей энергию рентгеновского излучения от конвертора, нагревается и начинает расширяться, образуя так называемую плазменную корону, плотность которой уменьшается по мере удаления от поверхности.
Рис. 5: Схема «Русской» мишени для тяжелоионного инерциального термоядерного синтеза.
В соответствии с законом сохранения импульса, разлет аблятора во внешнюю среду приводит в движение оставшуюся часть оболочки к центру капсулы. Таким образом, оболочка играет роль поршня, сжимающего ядро топливной мишени до плотностей, в 103 — 104 раз превышающих плотность твердого тела [12]. Возникающее давление способствует нагреву ядра мишени до температур, при которых возможно термоядерное горение. Эффективность выгорания термоядерного топлива лежит в диапазоне от 5 — 30%. В окончательной конфигурации топливо равномерно сжимается до давления ~ 200 Гбар, но при этом разделяется на две области — центральная горячая точка, в которой сконцентрирована от 2 до 5% топлива, и основную плотную область, содержащую оставшуюся массу. Инициирование реакции синтеза происходит в центральном ядре и вслед за этим фронт термоядерного горения распространяется в основную внешнюю топливную оболочку, которая обеспечивает высокий коэффициент конверсии. Для того, чтобы данная схема топливной сборки была эффективна, необходимо наложить строгие требования на параметры драйвера, в особенности на удельную мощность и временной профиль облучения, которые определяют гидродинамику сжатия капсулы. Параметры, которые должны быть достигнуты для осуществления эффективного сгорания топлива, с выходом энергии, превышающим затраченную энергию драйвера, могут быть оценены непосредственно из анализа процесса горения термоядерного топлива [11,23].
На сегодняшний день в мире проводится большое количество теоретических и экспериментальных работ по изучению фундаментальных физических процессов, определяющих конструкцию термоядерной мишени и необходимые параметры будущего тяжелоионного драйвера. Ограниченность (а в ряде случаев отсутствие) экспериментальной информации снижает надежность выполняемого расчетного прогнозирования параметров мишеней для будущих термоядерных установок, а зачастую может привести к ошибочным выводам.
Действительно, прохождение заряженных частиц через вещество мишени сопровождается разнообразными процессами взаимодействия с элементарными частицами, ядрами, атомами. Характер и результаты этих взаимодействий зависят от типа, энергии и интенсивности потока заряженных частиц, а также типа, состояния, плотности, состава и размера облучаемых мишеней. Поэтому моделирование тяжелоионного драйвера для инерциального термоядерного синтеза требует как качественного, так и количественного описания процессов взаимодействия тяжелоионных пучков с веществом в широком диапазоне параметров плотностей и температур.
Основные эффекты, определяющие процесс торможения пучков ионов в веществе конвертора термоядерной мишени можно разделить на две группы. В первую группу входят эффекты, не зависящие от состояния вещества, в котором происходит торможение ионов (температуры и плотности). В эту группу можно включить ядерные процессы, например фрагментация и страглинг, которые определяются столкновитель-ными ядро-ядерными процессами и первоначальным продольным энергетическим разбросом ионного пучка. Эти эффекты могут приводить к затягиванию зоны энерговыделения и сглаживанию, так называемому, пика Брэгга в конце пробега ионного пучка. На эффекты второй группы сильно влияет состояние вещества в особенности температура плазмы.
При рассмотрении взаимодействия профилированного ионного импульса по длительности, больше времени гидродинамического разлета нагреваемого вещества (конвертора) необходимо учитывать динамику изменения температуры и плотности конвертора, поскольку с изменением температуры и плотности изменяется полный пробег ионов, положение и ширина пика Брэгга. На первой стадии нагрева ионный пучок взаимодействует с плотной сильно неидеальной плазмой. По мере нагрева вещества происходит увеличение температуры плазмы, а следовательно, и степень ионизации плазмы, что сильно влияет на кулоновское торможение ионов.
Наряду с достаточно большим количеством опубликованных теоретических работ по моделированию торможения заряженных частиц в веществе [26−29], наблюдается ограниченное число экспериментальных работ по измерению полного пробега и энерговыдления пучков тяжелых ионов в веществе. В основном, данные по торможению ионов в веществе вычисляются из экспериментальных значений энергетических потерь протонов и альфа частиц. Наблюдаемые данные в литературе по полному.
0.5 1 1.5 2 Пробег ионов, отн. ед.
2.5.
Рис. 6: Коэффициент конверсии энергии пучка тяжелых ионов в зависимости от неопределенности полного пробега (Ве конвертор, Мощность пучка 450 ТВт/см2) (Ватулин В.В. 1998 г.) пробегу ионов в холодном веществе различаются до 20% [30−32]. В тоже время, как показано в работе [33] рис. 6, неопределенность в полном пробеге ионов существенно влияет на коэффициент конверсии энергии ионного пучка в рентгеновское излучение.
Другим важным аспектом теории торможения ионов, на которую, нужно обратить внимание является образование вторичных частиц при взаимодействии интенсивного пучка ионов с веществом. В качестве вторичных частиц могут выступать быстрые 5-электроны, фотоны или ядерные осколки. В рамках расчета термоядерной мишени здесь возникают сразу две важные задачи: вычисление выноса энергии из абсорбера за счет образования вторичных частиц, что приводит к менее эффективной передачи энергии конвертору, и потери части энергиии необходимость оценки преднагрева топлива вторичными частицами с учетом конкретной геометрии мишени. Последний процесс может сильно снизить эффективность сжатия термоядерного топлива. В работе рассмотрено торможение пучков ионов в холодном веществе с учетом явления ядерной фрагментации. Дана оценка количества ядерных осколков, образовавшихся от частиц пучка.
Пробеги и ионизационные потери тяжелых многозарядных ионов в мишени будут обусловлены тормозной способностью, как холодного вещества, так и плотной плазмы в широком диапазоне температур. Следовательно, знание величин пробегов и профилей энерговыделения пучков тяжелых, заряженных частиц в веществе, находящимся в различных агрегатных состояниях позволят более точно рассчитать конструкцию термоядерной мишени.
Поскольку получить плазму с твердотельной плотностью, необходимую для проведения исследования в рамках ИТС, в настоящее время не представляется возможным, поэтому для изучения процессов, происходящих при торможении ионов в ионизированном веществе, используют плазму, созданную с помощью сильноточного разряда в газе, капиллярный разряд, лазерную плазму и др. [34−36]. Эксперименты по измерению потерь энергии ионов в плазме, проведенные в работах [37−40] позволили изучить особенности торможения тяжелых заряженных частиц в ионизованном веществе с плотностью свободных электронов 1016 —10 см и выявить два основных эффекта: увеличение тормозной способности плазмы по сравнению с холодным веществом за счет взаимодействия со свободными электронами плазмыэффективный заряд налетающего иона в полностью ионизованном газе имеет более высокую величину, чем в холодном газе, что также приводит к увеличению энергетических потерь налетающих частиц.
Однако выделить вклад от этих двух эффектов в тормозную способность плазмы на основе анализа полученных экспериментальных результатов весьма затруднительно. Поэтому одной из целей настоящей диссертационной работы является систематическое экспериментальное исследование взаимодействия пучков тяжелых ионов с плазмой, измерение энергетических потерь и зарядового распределения протонов и ионов различных атомных масс, в диапазоне энергий 3.6 — 11.4 МэВ/а.е.м. в плазме с электронной плотностью выше 1019 см" 3.
Еще одной чрезвычайно важной задачей, возникающей в рамках ИТС, является контроль параметров плазмы термоядерной мишени и установления соответствия между этими параметрами и тормозной способностью вещества. Отметим, что принципиальной проблемой, на пути решения этой задачи, является необходимость создания диагностического комплекса для измерения плотности и температуры плазмы изменяющиеся на несколько порядков n/e = 1018 — 1024 и Те от десятка до сотен эВ. Существующие методики пока не позволяют контролировать весь указанный диапазон плотностей и температур. Трудности возникают в основном при измерении параметров плазмы с плотностью свободных электронов п/е > 1019 см-3, когда возможности стандартных оптических и спектроскопических методов резко уменьшаются в связи с ростом оптической толщины плазмы, а результаты рентгеновских исследований сильно зависят от выбора термодинамической модели плазмы. Поэтому одной из задач настоящей работы являлось проведение исследования Кулоновского торможения протонов с энергиями 3 — 6 МэВ в плазме с электронной плотностью выше 1019 см~3 и разработка новой методики диагностики плотности свободных электронов плазмы на основе измерения энергетических потерь протонов.
Имплозия внутренних слоев цилиндрической мишени при кольцевом облучении интенсивным пучком тяжелых ионов в сильном магнитном поле является перспективным направлением для получения мегабар-ных значений давления. В таких экспериментах, может быть достигнуто давление в мишени в 10 раз превосходящее первоначальное давление создаваемое при поглощении интенсивного пучка тяжелых ионов. Так, в работе [262] было показано, что для параметров пучка тяжелых ионов, создаваемых ускорительно накопительных комплексов ТВН-ИТЭФ и проекта «FAIR 20—100 кДж/г, при длительности ионного пучка 50 — 100 нсек, возможно достичь давления в центре цилиндрической мишени до 100 Мбар, что открывает новые возможности для проведения исследований по физике высокой плотности энергии в веществе. Однако, в проведенных расчетах не учитывался эффект возможного предпро-грева внутренних слоев мишени вторичными частицами, возникающими при взаимодействии быстрых ионов с веществом, что может приводить к существенному уменьшению коэффициента сжатия. Поэтому, одной из задач данной работы являлось измерение энергии вторичных частиц поглощаемой во внутреннем слое цилиндрической мишени при облучении внешней оболочки мишени пучком тяжелых ионов с энергией в сотни МэВ/а.е.м.
Таким образом, цель дисертации состояла в разработке экспериментальных методов и их применении при исследовании процесса взаимодействия пучков тяжелых ионов с холодным и ионизованном веществом. В частности, разработанные методы были направлены на решение следующих задач: прецизионное измерение полного пробега и профиля энерговыделения пучков тяжелых ионов в диапазоне энергий 100 — 1000 МэВ/а.е.м. при взаимодействии с холодным твердом веществом нормальной плотности, и исследование влияния пористости вещества на полный пробег и профиль энерговыделения пучка тяжелых ионов. исследование кулоновского торможения протонов и тяжелых ионов в диапазоне энергий 3—11 МэВ/а.е.м. в ионизованном веществе с плотностью свободных электронов п/е ^ 1019 см-3.
Научная новизна работы.
1. Создана новая методика «толстой мишени» для измерения полного пробега и профиля энерговыделения пучка заряженных частиц в холодном веществе с точностью не хуже 3%. Проведена апробация разработанной методики на пучках протонов и ионов в широком диапазоне энергий.
2. На основе созданной методики проведены измерения полного пробега и профиля энерговыделения пучков тяжелых ионов V, Аи, Ж с энергией в диапазоне 100 — 1000 МэВ/а.е.м. в мишенях, изготовленных из А, Си и Ре.
3. Впервые проведены экспериментальные исследования влияния пористости мишени на полный пробег и профиль энерговыделения пучка ионов II с энергией 100 — 300 МэВ/а.е.м. в мишенях, изготовленных из пористого углерода плотностью 1.7- 1.1 и 0.2г/см3.
4. Разработана, на основе оптической схемы интерферометра Май-кельсона, диагностическая система для измерения давления в плазме с временным разрешением порядка 50 не. Разработанная схема измерения продемонстрирована при определении давления в плазменной мишени на основе сильноточного капиллярного разряда с испаряющейся стенкой (КРИС) с пространственным (вдоль длины капилляра) разрешением.
5. Разработана оригинальная методика определения плотности свободных электронов в плотной плазме, основанная на совместном использовании экспериментальных данных по торможению протонов в плазме и термодинамических расчетов состава ионизованного вещества. Продемонстрированы возможности разработанной методики на примере плазмы КРИС с плотностью свободных электронов в диапазоне 2 • 1019 < п/е < 5 ¦ 1019 см" 3.
6. Проведено систематическое измерение энергетических потерь пучков протонов и тяжелых ионов С, Кг, РЬ, II с энергией в диапазоне 3 — 11 МэВ/а.е.м. в плазменной мишени на основе КРИС, с плотностью свободных электронов в диапазоне 1019 см -3 — 5 • 1019 см. Впервые определены значения среднего эффективного заряда пучка ионов в процессе торможения в плазменной мишени, на основе сравнения полученных экспериментальных данных с энергетическими потерями протонов той же скорости.
7. Получены экспериментальные данные по зарядовому распределению пучков ионов С, Кг, РЬ, II с начальной энергией ионного пучка 3 — 11 МэВ/а.е.м. на выходе из плазменной мишени с электронной плотностью 1019 см-3 —5-Ю19 см-3 с временным разрешением. Проведено сравнение полученных значений среднего выходного заряда со средним эффективным зарядом пучка ионов.
8. На основе новых экспериментальных данных по энергетическим потерям и зарядовому распределению пучков ионов 238[/28+ и 238[/76+ (с энергией Ео = 11.5 МэВ/а.е.м.) на выходе из плазменной мишени установлено влияние начального значения заряда иона на величину тормозных потерь. Измеренные экспериментальные значения среднего равновесного заряда пучка ионов на выходе д = 63 ± 0.5 для ионов и д = 64.5 ± 0.5 для ионов и 28+ в свою очередь указывают на влияние тормозных потерь ионов на величину среднего равновесного заряда пучка ионов на выходе из мишени.
9. Разработана уникальная экспериментальная установка по проведению исследований взаимодействия ионных пучков с плотной неидеальной плазмой взрывного генератора с массой ВВ до 200 г. Впервые проведены экспериментальные исследования по измерению энергетических потерь пучка протонов с энергией 3 МэВ в плазме с параметром неидеальности Г > 1.
10. Впервые на основе разработанной экспериментальной схемы проведено измерение общей энергии вторичных частиц (ренгеновское излучение, нейтроны, гамма-излучение, 5- электроны, ядерные осколки), выносимой через боковую поверхность цилиндрической мишени при воздействии интенсивного пучка ионов урана U76+ с энергией 100- 300 МэВ/а.е.м.
Структура и содержание диссертации.
Диссертация состоит из введения, семи глав и заключения, а также из списка использованной литературы, всего 285 страниц текста, созданного пакетом программ компьютерной системы типографского набора КЩК, включая 115 рисунков и библиографию из 251 наименований.
Основные результаты проведенной работы:
1. Для проведения исследований по измерению полного пробега и профиля энерговыделения пучка тяжелых ионов в твердом веществе была разработана оригинальная методика «толстой мишени» с использованием калориметра проходного типа. Методика позволяет проводить прецизионное измерение полного пробега пучка ионов с энергией выше 10 МэВ/а.е.м. с точностью 1 — 3%. Тестирование разработанной методики на пучках протонов показало высокую точность измерений. Ошибка измерений не превышала ~ 1%.
Кроме того, поскольку разработанный калориметр проходного типа имеет абсолютную калибровку, то это позволяет проводить абсолютное измерение удельного энерговыделения пучка ионов в мишени. Точность измерения удельного энерговыделения определяется точностью калибровки, в данной работе ошибка измерения составляла 10%.
Таким образом, на основе созданной методики было впервые проведено систематическое измерение полного пробега и профиля энерговыделения пучков тяжелых ионов U, Au, Ni с энергией в диапазоне от ЮОдоЮОО МэВ/а.е.м. в твердых мишенях, изготовленных из А1, Си и Fe. Проведенное сравнение экспериментальных результатов с результатами численного моделирования по существующим кодам: TRIM, ATIMA, SHIELD, показывающее расхождение до 15%, указывает на необходимость уточнения используемых программ на полученные экспериментальные результаты.
Полученные экспериментальные данные по полному пробегу и профилю энерговыделения являются основой для проведения численного моделирования процесса взаимодействия интенсивных ионных пучков с веществом для экспериментов по физике высокой плотности энергии в веществе на тяжелоионном ускорительно-накопительном комплексе ТВН-ИТЭФ и создаваемой тяжелоионной установке FAIR, ГСИ, Дармштадт.
2. На основе разработанной методики, впервые проведено экспериментальное исследование влияния пористости мишени на полный пробег и профиль энерговыделения пучка ионов урана с энергией 100 — 300 МэВ/а.е.м. в мишени, изготовленной из пористого углерода, различной плотности 1.7, 1.1 и 0.2 г/см3.
Проведенные измерения показали, что при уменьшении плотности мишени до 10 раз от нормальной плотности: наблюдается тенденция к увеличению длины пробега в единицах г/см2, что согласуется с результатами ранее проведенных сравнительных экспериментов по измерению dE/dx на фольгах и сплошной мишениширина Брэгг — пика возрастает при увеличении пористости вещества мишени.
Кроме того, проведено измерение профиля энерговыделения в сложной мишени, моделирующее поглотитель пучка в мишенях ИТС на пучках тяжелых ионах. Мишень состояла из вставки, изготовленной из тяжелого элемента (Bi или Та), поглощающей примерно 30% энергии ионного пучка, и конвертора из легкого материала. Экспериментальные результаты показали, что вставка существенно не изменяет форму кривой энерговыделения dE/dx в конверторе.
Полученные экспериментальные данные являются основой для проведения численного моделирования взаимодействия интенсивных пучков тяжелых ионов с конвертором в термоядерной мишени ИТС.
3. В результате проведенного измерения энергетических потерь протонов с энергией 1 МэВ в водородной плазменной мишени газового разряда, получена величина Кулоновского логарифма взаимодействия на свободных электронов, которая составляет Ь$е = 14.9±2.8. Экспериментальный результат находится в согласии с теоретическими выводами Ларкина: Ь/е = — 12.48 Таким образом, в пределах экспериментальной ошибки, не найдено противоречия между теорией и экспериментом в торможении быстрых точечных зарядов в низкоплотной плазме.
В настоящее время разрабатывается два основных сценария облучения термоядерной мишени: первый — прямое вложение энергии ионов в оболочку мишенивторой — облучение конвертора, преобразующего энергию пучка в излучение с температурой 200—300 эВ, с последующим воздействием этого излучения на оболочку мишени. В обоих типах термоядерных мишеней пучок поглощается оболочкой, содержащей низкоплотные слои из материала с низким 2 [141], которые полностью ионизуются при облучении. Следовательно, моделирование торможения ионов в плазме есть ключевой момент в конструировании мишени для инерциального термоядерного синтеза. Итак, формула Ларкина для тормозной способности свободных электронов плазмы получила экспериментальное подтверждение. Энергетические потери быстрых протонов, могут быть использованы в качестве диагностики плазмы в экспериментах подобного рода.
4. Разработана новая методика диагностики плотности свободных электронов, п/е в полностью и частично ионизованном веществе. В предложенной схеме для нахождения величины электронной плотности п/е используют экспериментальные данные по тормозным потерям протонов в плазме в совокупности с термодинамическими расчетами ионизационного равновесия и экспериментальными измерениями температуры и давления плазмы. Для проведения практической реализации разработанной методики рассмотрены требования, накладываемые на параметры пучка протонов и параметры плазменной мишени. С учетом этих требований, в качестве исследуемого объекта была выбрана плазменная мишень на базе КРИС.
Разработана и отлажена новая диагностическая система для измерения давления в плазме на базе интерферометра Майкельсо-на. Проведены экспериментальные измерения давления в плазме КРИС для капилляров разных диаметров с временным разрешением 50 не. Максимальное давление в капилляре составило 550 атм., 380 атм. и 240 атм. для диаметров канала 1.5 мм, 2 мм и 3 мм, соответственно.
Проведены систематические измерения потерь энергии протонов в диапазоне 3—6 МэВ в частично — ионизованной углеродно — водородной плазме КРИС. Плотность вещества варьировалась в диапазоне (2.5 — 5.5) ¦ 10~4 г/см3, а плотность свободных электронов плазмы (2 — 6) • 1019 см-3. Исследования торможения протонов и ионов для протяженной плазмы со столь высокой линейной электронной плотностью (nfe4 = (1—3)-1020 см-2) ранее не проводились. В зависимости от методики измерений и величины тормозных потерь протонов, погрешность экспериментальных данных составляла от 3 до 17%. При проведении сравнения результатов экспериментов с расчетами тормозной способности холодного полиэтилена той же плотности, проведенными по программе SRIM — 98, обнаружены различия 20 -50% в зависимости от начальной энергии протонов. Показано, что различие в тормозной способности холодного и ионизованного вещества обусловлено исключительно наличием свободных электронов в плазме, (эффективный заряд для протонов Zeff — 1 с энергией > 1 МэВ). Полученные экспериментальные результаты могут служить основой для последующих измерений эффективного заряда тяжелых ионов в плазме КРИС.
Разработанная методика определения плотности свободных электронов в ионизованном веществе была впервые применена для диагностики плазмы КРИС. Наличие экспериментальных данных по энергетическим потерям протонов в широком диапазоне энергий в мишени с одинаковыми параметрами плазмы позволило определить плотность свободных электронов для каждого случая в отдельности. Полученные результаты хорошо согласуются друг с другом в пределах погрешности эксперимента. Рассмотрены возможные пути снижения погрешности определения электронной плотности п/е, которые позволяют довести ее значение до 5%.
Рассмотрены условия и возможные ограничения применимости разработанной методики определения плотности свободных электронов для решения различных задач Физики плазмы и ИТС. Продемонстрировано, что для проведения диагностики необходимо выбирать энергию Е0 тестового пучка протонов так, чтобы тормозные потери в мишени не превышали О.ЗЕо. В этом случае процесс изменения энергии в мишени легко учитывается простой линейной аппроксимацией. Для того, чтобы погрешность определения плотности свободных электронов в полностью и частично ионизованной плазме, возникающая в результате использования нерелятивистского определения кинетической энергии, не превышала 2%, следует использовать пучки протонов с начальной энергией не выше 20 МэВ. Так, например, для плазмы легких элементов, представляющей интерес для ИТС на пучках тяжелых ионов, протоны с энергией 20 МэВ позволяют измерить плотность свободных электронов вплоть до величины п/е • I ~ 2 • 1022 см-2. Представленные в работе результаты делают разработанную методику чрезвычайно привлекательной для диагностики плотной плазмы в случаях, когда п^е> Ю20 см-3, то есть в области, где применение других методов диагностики плотности свободных электронов в плазме чрезвычайно затруднено. Отсутствие экспериментальных данных о применимости формулы Бете — Ларкина для описания торможения протонов в неидеальной плазме не позволяет пока говорить о применимости предлагаемой методики определения плотности свободных электронов в области, где параметр неидеальности больше 1.
5. Проведено систематическое экспериментальное исследование взаимодействия пучков тяжелых ионов с плазмой позволившее разделить влияние эффектов увеличения заряда ионов в плазме и эффекта взаимодействия со свободными электронами плазмы на увеличение энергетических потерь ионов.
Проведено измерение энергетических потерь пучков протонов и тяжелых ионов С, Кг, РЬ, и с энергией 3.6 — 11.4 МэВ/а.е.м. в плазменной мишени на основе КРИС, с плотностью свободных электронов в диапазоне 1019 см-3 — 5 • 1019 см~3и температурой ~ 3 эВ.
Использование одной и той же плазменной мишени при измерении тормозных потерь протонов и ионов, имеющих одинаковую скорость, позволило впервые определить значения среднего эффективного заряда пучка ионов в процессе торможения на основе сравнения полученных экспериментальных данных де// = у/8г (у)/8р (у), где 8 г (у) — тормозная способность тяжелого иона с атомным номером Zь и скоростью V, 8р (у) — тормозная способность для протонов, имеющий скорость V.
Проведено сравнение среднего эффективного заряда ионов со средним зарядом пучка ионов на выходе из плазменной мишени. Величина среднего заряда на выходе из плазменной мишени для всех типов измеренных ионов и диапазонов энергий совпадает в пределах экспериментальных ошибок с полуэмпирической формулой Бетца ([^ = 1 — ехр (-0,555 • Уг) [114], выведенной для холодного газа, что объясняется достаточно низкой степенью ионизации плазмы.
Энергетические потери тяжёлых ионов в плазме, наблюдаемые в эксперименте, существенно превосходят ожидаемые расчётные потери энергии для эквивалентного холодного газа, выполненные по программе 8ШМ2003 [26], что объясняется увеличением тормозной способности плазмы по сравнению с холодным веществом за счёт взаимодействия ионов со свободными электронами плазмы. Таким образом, зафиксирован эффект увеличения энергетических потерь ионов в плазме по сравнению с холодным веществом, обусловленный взаимодействием со свободными электронами плазмы.
На основе экспериментальных данных по энергетическим потерям и зарядовому распределению пучков ионов 238[/28+ и 238[/76+ (с энергией Ео = 11.5 МэВ/а.е.м.), на выходе из плазменной мишени, установлено влияние значения начального заряда иона на величину тормозных потерь. Полученные значения среднего равновесного заряда пучка ионов на выходе д = 63 ± 0.5 для ионов 238[/76+ и д = 64.5 ± 0.5 для ионов ши28+ в свою очередь указывают на влияние тормозных потерь ионов на величину среднего равновесного заряда пучка ионов на выходе из мишени.
Проводилось сравнение экспериментальных данных с расчетными значениями, полученными решением системы уравнений скоростей ионизационно — рекомбинационных процессов во взаимосвязи с уравнением энергетических потерь иона в процессе его замедления. В целом следует отметить, что расчётные сечения процессов ионизации и рекомбинации описывают экспериментальные данные только качественно, для количественного описания эксперимента требуется калибровка программ расчёта сечений на полученные в эксперименте значения.
6. Создана уникальная экспериментальная установка, объединяющая компактный взрывной плазменный генератор и ускоритель заряженных частиц.
Впервые проведено измерение энергетических потерь протонов с энергией 3 МэВ при взаимодействии с плотной неидеальной плазмой.
Зарегистрированное отличие тормозной способности неидеальной плазмы от идеальной, принципиально может объясняться наличием эффекта неидеальности. Однако для подтверждения высказанных предположений требуется проведение дополнительных экспериментов по взаимодействию ионов в широком диапазоне энергий с плотной неидеальной плазмой.
7. Разработана оригинальная экспериментальная схема и проведено измерение общей энергии вторичных частиц (ренгеновское излучение, нейтроны, гамма-излучение, ¿—электроны, ядерные осколки), выносимых через боковую поверхность цилиндрической мишени при воздействии интенсивного пучка ионов урана [/76+ с энергией 100 — 300 МэВ/а.е.м. энергии вторичных частиц, генерируемых из области взаимодействия пучка ионов с веществом в цилиндрической геометрии. В качестве детекторов были использованы калориметры, имеющие абсолютную калибровку.
Проведеный анализ вторичных процессов при взаимодействии пучка ионов с тяжелыми мишенями показал, что вторичное тормозное излучение будет преобладать над первичным. Причем, доля энергии, приходящаяся на этот вид излучения, может достигать уже нескольких процентов от полного энерговложения. Однако, следует отметить, что основной вклад в указанную величину в данном случае вносят низкоэнергетичные фотоны, порожденные большим количеством 5 -электронов с невысокими энергиями. Их пробег также невелик, и большая часть энергии возвращается в мишень вблизи области взаимодействия, что подтверждается полученными экспериментальными результатами.
Несмотря на то, что в проведенных измерениях нельзя выделить вклад в предпрогрев от каждого вида вторичного излучения в отдельности, полученные экспериментальные результаты по степени предпрогрева могут стать отправной точкой при численном моделирование процесса имплозии мишени с учетом эффекта преднагрева.
